Formation of complex particles at absorption of π^–-meson in a “live” silicon target

Texto integral

ВВЕДЕНИЕ

Эмиссия нуклонов, образующихся при поглощении остановившихся π^–-мезонов ядрами, может быть объяснена на основе двух-нуклонного механизма поглощения с учетом последующих вторичных процессов [1, 2]. Ситуация с происхождением сложных частиц (d, t) менее ясна. Образование этих частиц может происходить как в результате поглощения пиона на более сложных кластерах (например, ^3,4He), так и в результате вторичных процессов после двух-нуклонного поглощения. Среди этих стадий реакции поглощения можно выделить процессы выбивания, коалесценции (слияния), подхвата на поверхности ядра и испарения, которое происходит при достижении остаточным ядром термодинамического равновесия.

Сложность выделения вклада отдельных механизмов в образование сложных частиц обусловлена тем, что различные модели практически с одинаковой степенью достоверности воспроизводят инклюзивные спектры частиц, образующихся в реакции поглощения. Более отчетливо механизмы реакции проявляются в корреляционных данных по вылету двух частиц под углами близкими к 180°. Но для всех ядер, кроме самых легких, вероятность вылета первичных частиц без вторичных взаимодействий мала, что делает затруднительным распространение результатов, полученных в этих измерениях, на всю реакцию в целом. В такой ситуации представляет интерес использование корреляционных данных “энергия частицы — энерговыделение в мишени”, позволяющих получить информацию обо всем процессе поглощения в целом. С этой целью в измерениях в качестве мишени используется кремниевый детектор (“живая” мишень). Возможность использования этого метода для выделения вклада различных механизмов была продемонстрирована нами в работе [3] при описании данных по эмиссии протонов.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Эксперимент был выполнен на синхроциклотроне НИЦ “Курчатовский институт” — ПИЯФ с помощью полупроводникового спектрометра [4]. Пионный пучок с импульсом 100 МэВ/с тормозился графитовым замедлителем, после чего проходил через мониторную систему [4], представляющую собой два кремниевых (Si) детектора толщиной ∼ 300 мкм, и останавливался в мишени. Мишень располагалась под углом 45◦ к пучку и представляла собой пластинку из исследуемого материала толщиной ~ 0.1 г/см². В качестве “живой” мишени устанавливался Si-детектор (аналог мишени ²⁸Si).

Вторичные частицы, образованные в результате поглощения пионов ядрами мишени, регистрировались с помощью двух телескопов на основе кремниевых детекторов. Телескопы, угол между которыми 180^о, размещались на расстоянии 8 см от мишени. Каждый телескоп состоял из двух тонких п. п. д. с толщинами 200 и 600 мкм, и двенадцати толстых п. п. д. с толщинами ∼ 3.5 мм. Диаметр чувствительной области всех детекторов 32 мм. Чувствительная суммарная толщина каждого телескопа ∼ 43 мм кремния, что обеспечивало регистрацию однозарядных частиц (p, d, t) вплоть до кинематических границ реакции поглощения (Е ∼ 100 МэВ). Телесный угол при регистрации частиц, останавливающихся в последнем детекторе телескопа, составлял 0.03 стер. Пороговые энергии идентификации дейтронов и тритонов 10 МэВ. Энергетическое разрешение (FWHM) спектрометра при регистрации однозарядных частиц составило 0.6 МэВ.

Энергия частиц определялась методом суммирования потерь энергии в детекторах. Идентификация частиц, а также вопросы отбраковки событий с нарушением ионизационной зависимости потерь энергии вследствие выхода частиц из детектирующего объема, краевых эффектов и ядерных реакций решался с помощью критерия c². Слоистая структура п. п. д.-телескопа обеспечивала идентификацию частиц во всем диапазоне энергий.

Использование в эксперименте “живой” мишени, позволяет одновременно с регистрацией частицы измерять энерговыделение в самой мишени. Энерговыделение в чувствительном объеме “живой” мишени складывается из потерь энергии налетающего пиона и образующихся заряженных частиц, в том числе и ядра отдачи. Показания мониторных детекторов позволяют определить глубину остановки пиона и вычесть из энерговыделения вклады пиона и регистрируемой частицы. Спектрометрическая информация с “живой” мишени позволяла решать как методические вопросы, такие анализ эффективности отбора полезных событий, выполнение абсолютной нормировки, так и получать дополнительные корреляционные данные об исследуемых реакцией со статистикой эквивалентной инклюзивным измерениям.

Энергетические спектры, измеренные на “живой” мишени, интересны с точки зрения проверки гипотез о механизмах образования сложных частиц. Большие энерговыделения в мишени обусловлены высокой множественностью частиц в конечном состоянии и свидетельствуют о значительной роли некогерентных процессов в этих реакциях. В то же время для каналов реакции, в которых вторичные процессы подавлены, энерговыделение в мишени находится вблизи нуля.

АНАЛИЗ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ

Численное моделирование процесса поглощения π^–-мезонов ядрами ²⁸Si проводилось в рамках разработанной нами феноменологической модели [5, 6], в которой рассматриваются три стации протекания реакции: первичное поглощение на внутриядерных кластерах, предравновесная и испарительная стадии.

Под первичным поглощением понимается поглощение на внутриядерном кластере, внутриядерный импульс которого описывается Ферми-распределением. В настоящей работе в качестве первичного поглощения рассматривалось только двух-нуклонное поглощение. Модельные спектры и выходы рассчитаны при значении параметра R = 7.5, где R — отношение вероятностей поглощения остановившихся пионов на pn- и pp-парах [6, 7]. Этот параметр удобно представить в виде произведения двух сомножителей: R = R_st·Rʹ = (2N/Z - 1)Rʹ, где R_st — статистический множитель, равный отношению числа pn- и pp-пар в ядре мишени; Rʹ — отношение элементарных ширин поглощения на pn- и pp-парах. Значение R = ∞ соответствует случаю поглощения исключительно на pn-парах, R = 0 соответствует поглощению исключительно на pp-парах.

После вылета из ядра первичных частиц образуется высоковозбужденное состояние остаточного ядра. Дальнейшая релаксация этого ядерного состояния происходит на предравновесной стадии реакции и сопровождается вылетом каскадных частиц и распадом образующейся частично-дырочной конфигурации. После установления термодинамического равновесия остаточное возбуждение снимается испарением частиц с поверхности ядра на испарительной стадии реакции. Отметим, что в представленной модели не рассматриваются когерентные вторичные процессы типа подхвата частиц на поверхности ядра.

На рис. 1 показаны расчетные и измеренные инклюзивные спектры сложных частиц дейтронов и тритонов. В таблице 1 представлены выходы этих частиц, наряду с выходами протонов [3].

 

Рис. 1. Энергетические спектры дейтронов и тритонов при поглощении $\mathrm{\pi }$⁻-мезонов ядрами ²⁸Si. Экспериментальные точки: $\mathbf{∆}$ — дейтроны, $\mathbf{\square }$‪ — тритоны, сплошные кривые — расчет: 1 — d, 2 — t.

 

Таблица 1. Экспериментальные и расчетные выходы (%/ост. $\mathbf{\pi }$ ⁻) частиц при поглощении остановившихся $\mathbf{\pi }$ — мезонов ядрами ²⁸Si для интервалов энергий 10—70 МэВ и 40—70 МэВ

Интервал	Условие	Yp	Yd	Yt
10—70 МэВ	Эксперимент	18.0 ± 1.8	7.4 ± 0.7	1.8 ± 0.2
	Расчет R = 7.5	21.0 ± 0.2	5.5 ± 0.1	1.6 ± 0.1
	Расчет R = ∞	16.9 ± 0.2	5.4 ± 0.1	1.5 ± 0.1
40—70 МэВ	Эксперимент	6.8 ± 0.7	2.6 ± 0.3	0.47 ± 0.05
	Расчет R = 7.5	8.2 ± 0.1	2.2 ± 0.1	0.40 ± 0.06
	Расчет R = ∞	5.3 ± 0.1	1.8 ± 0.1	0.38 ± 0.06

 

Необходимо отметить, что абсолютная нормировка результатов по выходам частиц основана на непосредственной регистрации остановок в «живой» мишени — кремниевом детекторе. Неопределенность в нормировке выходов для изотопов водорода на ²⁸Si (“живая” мишень) составляла 7 %. Это значение определялось 4 % погрешностью в определении числа остановок и 6 % погрешностью, связанной с неопределенностью в эффективности регистрации и отбраковкой событий при обработке.

Сравнение спектров, представленных на рис. 1, показывает, что наблюдается согласие между расчетными и экспериментальными данными, за исключением завышенных расчетных выходов дейтронов и тритонов с энергиями ниже 30 МэВ. Кроме того, из таблицы 1 видно, что абсолютные выходы протонов и сложных частиц малочувствительны к значению величины R (при R >>1).

На рис. 2 и 3 представлены спектры с “живой” мишени для различных интервалов энергий дейтронов и тритонов. Наиболее важной особенностью полученных результатов является отличие в форме расчетных и измеренных распределений в области низких энерговыделений в “живой” мишени. В этой области вторичные некогерентные процессы подавлены, и образование низкоэнергетических частиц связано с процессами без вторичных взаимодействий (“прямыми”), к которым можно отнести первичное поглощение и когерентный подхват на поверхности ядра.

 

Рис. 2. Экспериментальные и расчетные спектры энерговыделений в “живой” мишени при регистрации дейтронов в энергетических интервалах: а) 10—30; б) 30—50; в) 50—70; г) 70—90 МэВ. Кривые — расчет, гистограммы — результаты эксперимента.

 

Рис. 3. Экспериментальные и расчетные спектры энерговыделений в “живой” мишени при регистрации тритонов в энергетических интервалах: а) 10—20; б) 20—30; в) 30—40; г) 40—50 МэВ. Кривые — расчет, гистограммы — результаты эксперимента.

 

Для дейтронов пик наиболее отчетливо проявляется при энергиях 30—70 МэВ, что соответствует области максимума энергетического распределения первичных нуклонов при двух-нуклонном механизме пионного захвата [1]. Следует отметить, что формы спектров энерговыделений в «живой» мишени для дейтронов и протонов [3] практически идентичны. Данный факт является указанием на то, что заметная доля дейтронов возникает в результате когерентного подхвата “первичными” нуклонами [(n, d) и (p, d)] на поверхности ядра [7].

Спектры с “живой” мишени для тритонов отличаются от протонных [3] и дейтронных спектров, в частности максимум в области малых энерговыделений проявляется не так ярко, что может указывать на другой механизм их образования. При этом для тритонов усиление в области малых значений энерговыделения в мишени наблюдается вблизи энергий 30 МэВ, что кинематически соответствует образованию тритонов в результате α-кластерного механизма поглощения пиона [1].

Сравнение экспериментальных и расчетных спектров позволяет по вероятности событий с малыми энерговыделениями оценить вклад “прямых” (без возбуждения остаточного ядра) механизмов формирования сложных частиц. Оценка вклада таких механизмов в образование сложных частиц по отношению к полному выходу этих частиц с энергиями E ≥ 10 МэВ составляет ~ 30 %. Подчеркнем, что этот результат не зависит от абсолютной нормировки экспериментальных данных. В то же время с помощью сопоставления экспериментальных и расчетных инклюзивных выходов частиц такие оценки сделать затруднительно.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основным результатом исследования эмиссии сложных частиц является обнаружение вклада “прямых” механизмов образования дейтронов и тритонов и оценка доли в выходах этих частиц на уровне 30 %. Получены указания на то, что основным механизмом образования “первичных” дейтронов является подхват на поверхности ядра, а “первичные” тритоны образуются в результате a-кластерного поглощения.

Исследование выполнено при финансовой поддержке Министерства науки и высшего образования Российской Федерации (проект FSWU-2023-0073).

Sobre autores

Yu. Gurov

Joint Institute for Nuclear Research; National Research Nuclear University MEPhI (Moscow Engineering Physics Institute)

Autor responsável pela correspondência
Email: gurov54@mail.ru
Rússia, Dubna, 141980; Moscow, 115409

S. Evseev

Joint Institute for Nuclear Research

Email: gurov54@mail.ru
Rússia, Dubna, 141980

S. Rozov

Joint Institute for Nuclear Research

Email: gurov54@mail.ru
Rússia, Dubna, 141980

V. Sandukovsky

Joint Institute for Nuclear Research

Email: gurov54@mail.ru
Rússia, Dubna, 141980

B. Chernyshev

National Research Nuclear University MEPhI (Moscow Engineering Physics Institute)

Email: gurov54@mail.ru
Rússia, Moscow, 115409

Bibliografia

Arquivos suplementares